Rappel du système atomique

V.1.3 Mesure via imagerie d’absorption . . . . 173 V.2 Mesure du gain par spectroscopie pompe-sonde . . . .175

V.2.1 Création de bandes latérales : modulateur électro-optique . . . 175 V.2.2 Caractérisation en absence de gain : transparence électromagnétique-

ment induite . . . 180 V.2.2.1 Mesure de l’épaisseur optique sur |2i → |1′_{i . . . . 180} V.2.2.2 Accès direct à l’inversion de population . . . 182 V.2.2.3 Observation de l’EIT . . . 185 V.3 Vers la détermination du spectre optique . . . .188

V.3.1 Prévision de la forme du signal détecté . . . 188 V.3.2 Validation de la mesure du spectre optique . . . 191 V.4 Conclusion . . . .194

Dans ce chapitre, nous présentons les derniers avancements de l’expérience pour quantifier le gain Raman hyperfin induit à l’intérieur du nuage d’atomes. C’est une mesure préalable nécessaire avant d’étudier une modification du spectre optique de la lumière diffusée par les atomes en présence de gain. Il faut donc pouvoir mesurer et caractériser l’inversion de population atomique en fonction des paramètres du laser pompe, que ce soit sa fréquence ou son intensité. L’utilisation d’un laser repompeur est nécessaire pour maintenir cette inversion de population. L’intensité relative de ces deux faisceaux pilote la quantité d’atomes transférés dans un état excité apportant le gain Raman. L’étude de l’inversion de population en fonction de la présence des deux lasers doit donc être réalisée dans le but de préparer le nuage avec une quantité arbitraire de gain. Cela nous permettra ensuite de mieux comprendre l’évolution du spectre de la lumière émise par un milieu optiquement actif.

Pour cela, nous souhaitons réaliser une mesure de type pompe-sonde pour déterminer la quantité de gain induite. Nous commencerons donc par rappeler le système atomique et les niveaux mis en jeu dans le mécanisme de gain Raman hyperfin et montrerons comment mesurer une inversion de population avec une imagerie par absorption. Ensuite, nous verrons comment sonder, grâce à une technique de type pompe-sonde, le système en présence de gain pour mettre en évidence une amplification de la sonde à une fréquence bien spécifique. Nous caractériserons en particulier la cohérence de phase entre pompe et sonde par une étude de transparence électromagnétiquement induite. Enfin, nous présenterons nos premières mesures de spectres optiques de la lumière diffusée par les atomes illuminés par la pompe, réalisées à partir de l’analyse des corrélations de l’intensité.

V.1. Inversion de population pour obtenir du gain

Dans cette section, nous abordons les différentes étapes pour préparer le nuage avec une inver- sion de population donnée afin d’obtenir une émission de laser aléatoire. Nous verrons notam- ment que cela passe par un ajustement fin des intensités des lasers pompe et repompeur. Nous commençons par rappeler le système atomique considéré. Nous étudierons ensuite l’implémen- tation expérimentale pour éclairer les atomes à la bonne fréquence ainsi que comment les sonder dans l’optique d’une mesure pompe-sonde, avant de présenter les mesures expérimentales.

V.1.1. Rappel du système atomique

La figure V.1.1(a) rappelle les niveaux atomiques impliqués dans le mécanisme de gain Raman hyperfin, déjà rencontré à la sectionII.3.1. Nous considérons un système à cinq niveaux : les deux niveaux hyperfins fondamentaux |3i et |2i du85_{Rb ainsi que trois niveaux excités |1}′_{i, |2}′_{i et |3}′_i.

Nous ne prenons pas en compte le niveau |4′_{i puisque n’intervenant que dans le processus de}

refroidissement. Le laser Raman, aussi dénommé pompe, induit une transition à deux photons entre |3i et |2i via le niveau |2′_{i. Celle-ci contribue au gain Raman, dépendant du désaccord}

∆ par rapport au niveau |2′_{i. Lors du refroidissement, les atomes sont majoritairement dans}

|3i. Le laser Raman sert donc à les transférer vers |2i, pouvant créer ainsi une inversion de population. Toutefois, pour la maintenir, un repompeur est nécessaire autorisant les atomes à retourner dans |3i. Un maîtrise fine des intensités relatives entre ces deux lasers, à désaccords fixes, est importante pour contrôler l’inversion de population. En effet, si la pompe est trop puissante, tous les atomes tombent dans |2i alors qu’à l’inverse, si elle est trop faible, les atomes vont rester dans |3i.

|2i |3i |1′ i |2′_i |3′_i δR ∆ δS δS′= δS+ 4.8Γ δRep Repompeur Gain Laser Raman Sonde 52_S 1/2 52_P 3/2 |F = 2i |F = 3i |F′ _{= 1i} |F′ _{= 2i} |F′ _{= 3i} |F = 4i 3.036 GHz 4.8Γ 10.4Γ 19.9Γ MO T- 100 MH z DP SP

Figure V.1.1 – Ensemble des niveaux d’énergie considérés pour implémenter du gain Raman hyperfin à l’intérieur de la vapeur atomique froide. (a) Schéma de la configuration utilisée. Un laser Raman, la pompe, induit une transition à deux photons entre les deux niveaux hyperfins fondamentaux |3i et |2i via le niveau |2′_{i. Précisons que la transition |3i → |1}′_{i est interdite. Un repompeur permet de} maintenir l’inversion de population entre ces deux niveaux. Le gain est obtenu à la fréquence de la transition à deux photons, mesuré par une sonde accordée autour de la transition |2i → |2′_{i. (b) Écart} d’énergie entre les différents niveaux atomiques considérés dans ce type de mécanisme de gain. Adapté de [Steck 2001]. Les lignes verticales pointillés rouges indiquent comment les lasers Raman, dérivés à partir de la sortie du MOPA (chapitreII, figureII.2.3), sont amenés à la fréquence correspondant à la transition interdite |3i → |1′_{i. La fréquence des faisceaux MOT est symbolisée par la ligne pointillée} rouge horizontale sous le niveau |4′_{i. DP : AOM en configuration double passage, SP : AOM en} configuration simple passage.

La diffusion nécessaire à l’obtention d’un laser aléatoire est obtenue grâce à la transition ad- ditionnelle |2i → |1′_{i. La diffusion sur cette transition va être efficace si le désaccord du la-}

ser Raman est choisi de manière à être égal au décalage hyperfin entre |2′_{i et |1}′_{i. On peut}

donc combiner de manière optimale du gain et de la diffusion sur la transition |2i → |1′_{i si}

∆ ≃ −4.8Γ. Nous définissons le désaccord δR = ∆ + 4.8Γ du laser Raman par rapport à la

transition interdite |3i → |1′_{i. Rappelons que l’utilisation de cette transition présente plusieurs}

avantages. Premièrement, elle n’est pas couplée au niveau |3i, comme aucun couplage dipolaire électrique n’est possible. Cela a pour effet que le niveau |1′_{i n’interagit pas avec le laser Raman}

et ne détruit pas le gain. Enfin, |2i → |1′_{i est une transition fermée et ne perturbe donc pas}

l’équilibre des populations entre |2i et |3i. Nous cherchons donc à mettre en évidence du gain sur la transition |2i → |1′

i, c’est donc ici que nous allons sonder le système dans l’optique d’étudier la quantité de gain requise pour dépasser le seuil du laser aléatoire.

Finalement, le faible écart entre |2′_{i et |1}′_{i (figure V.1.1(b)) est assez petit pour assurer une}

bonne efficacité du gain Raman mais suffisamment important pour que la pompe soit faiblement diffusée . On aurait pu aussi réaliser un schéma à cinq niveaux en utilisant |4′_{i comme niveau}

supplémentaire pour diffuser la lumière. Toutefois, son écart en fréquence avec le niveau le plus proche étant d’environ 20Γ, l’efficacité du gain Raman serait altérée. C’est aussi pour la même raison que l’isotope 85 du rubidium est plus favorable que le 87 puisque les écarts hyperfins sont plus faibles dans le premier.

Sonde |3i → |4′

i |2i → |1′_i

Pompe + repompeur

Figure V.1.2 – Configuration expérimentale de l’éclairement du MOT par les pompes contra- propageantes, superposées aux deux faisceaux du repompeur et la sonde. L’angle entre les pompes et la sonde, exagéré ici, est de 17.3◦_.